Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Структура, стабильность, магнитные и механические свойства АМС и НКМ
1.1. Аморфные металлические сплавы ( АМС ) и нанокристал-лические материалы ( НКМ ) 9
1.2. Моделирование и экспериментальное исследование структуры АМС и НКМ 11
1.3. Структурная релаксация, стабильность структуры и свойств АМС и НКМ 21
1.4. Магнитные свойства АМС и НКМ 31
1.5. АЕ-эффект, внутреннее трение и механические свойства АМС и НКМ 38
ГЛАВА 2. Получение, структура и ее стабильность пленок сплава Fe80C,4Si6
2.1. Получение и структура пленок сплава Fe8oCi4Si6 61
2.2. Температурная устойчивость сплава Fe80Ci4Si6 64
2.3. Исследование временной стабильности сплава Fe8oCi4Si6 67
ГЛАВА 3. Магнитные свойства аморфного сплава Fe80C,4Si6
3.1. Методика измерения магнитных свойств с помощью вибрационного магнитометра 73
3.2. Основные магнитные характеристики сплава и их сравнение с родственными материалами 76
3.3. Коэрцитивное поле и намагниченность тонких ферромагнитных пластин 79
ГЛАВА 4. Магнитоупругие характеристики сплава Fe80C14Si6 в аморфном и нанокристаллическом состояниях
4.1. Описание установки и методики измерения магнитоупругих характеристик 85
4.2. Экспериментальные зависимости АЕ(Н) и Q''(H) 90
4.3. Обсуждение механизмов АЕ- эффекта и магнитоупругого затухания 97
Основные результаты и выводы 116
Литература 117
- Моделирование и экспериментальное исследование структуры АМС и НКМ
- Магнитные свойства АМС и НКМ
- Температурная устойчивость сплава Fe80Ci4Si6
- Основные магнитные характеристики сплава и их сравнение с родственными материалами
Моделирование и экспериментальное исследование структуры АМС и НКМ
В основе описания структуры АМС в целой серии работ [17] лежит идея о близком родстве жидкого и аморфного состояний, поэтому АМС в первом приближении может рассматриваться как переохлажденная жидкость. Однако, если топологический ближний порядок (БП), описывающий степень локального упорядочения по типу кристалла, не имеет аналога в обычных твердых растворах, то химический или композиционный, описывающий тенденцию атомов окружать себя атомами того или иного сорта, в некоторой степени близок к тому БП, который всегда существует в твердых растворах. То есть, способ описания композиционного ближнего порядка в аморфных сплавах и в кристаллических твердых растворах по существу одинаков [18]. При изучении структуры АМС обычно используют следующую последовательность [7]: создание модели; расчет характеристик модели; сравнение расчетных данных с экспериментальными; введение уточнений. В качестве основных характеристик модели рассматривают функцию радиального распределения атомной плотности (ФРР) Ру), интерференционную функцию I\Sj и структурный фактор ays), а также приведенную функцию радиального распределения G[rj и парную функцию радиального распределения g{r) [1Д8]. Всю совокупность структурных моделей АМС в [19] условно делят на две большие группы, первая их которых основана на квазижидкостном описании структуры с помощью хаотически расположенных атомов, а вторая группа моделей основана на квазикристаллическом описании — с помощью кристаллов, обладающих высокой плотностью дефектов различного типа.
Целесообразность рассмотрения квазижидкостных моделей обусловлена в первую очередь тем, что жидкая фаза является исходной при получении большинства АМС. Сложность построения этой модели связана с тем, что адекватная теория жидкого состояния до сих пор не создана, и к тому же выполнение расчетов с помощью жидкостных моделей аморфной структуры зачастую требует некорректных физических допущений [20]. Одна из первых моделей структуры АМС — модель случайной плотной упаковки жестких сфер — была рассмотрена Берналом для простого расплава на основе предположения, что структура простой жидкости определяется минимизацией объема [21]. В этой модели хаотически плотноупакованной структуры были выделены элементы, которые состоят из нескольких сфер и внутренних пустот, представленных в виде пяти полиэдров (тетраэдр, октаэдр, тригональная призма, антипризма Архимеда и тетрагональный додекаэдр). Расчеты показали, что модель Бернала содержит в себе много структурных особенностей, присущих простым жидкостям, и дает качественные объяснения процессам переохлаждения, плавления, текучести и диффузии [20], а также позволяет продемонстрировать те параметры, в рамках которых можно описывать структуры простых некристаллических систем. Вместе с тем, ни один из реально существующих аморфных сплавов не характеризуется ни жесткими атомами-сферами, ни только одним типом атомов (Бернал рассматривал одно-компонентный состав), поэтому в дальнейшем исследователи при моделировании анализировали эффекты существования более мягких потенциалов взаимодействия и влияние на структуру условий многокомпонентных соединений. В модели [22] показана схема образования плотноупакованных кластеров, включающая в себя тетраэдрическую цепочку как частный случай. В предложенном подходе система многогранников является более полной, чем набор фигур Бернала. В работе [3] методы моделирования структуры АМС делят на три группы в соответствии со структурным состоянием материала, из которого исходят при моделировании (газообразного, жидкого и твердого). Первая группа моделей, согласно этой системе классификации — это модели, основанные на по строении аморфной структуры из твердого кристаллического состояния, в виде многогранников с атомами при вершинах. К первой группе моделей относят модель координационных полиэдров Гаскелла [23], в которой реализован совсем иной подход при описании структуры АМС, чем у Бернала. Метод моделирования Гаскелла связан с методами моделирования ковалентных стекол и предписывает структуре композиционный порядок. Для переходных сплавов типа металл - металлоид на примере Pd80Si2o он экспериментальными методами нейтронографии определил координационные числа, которые удовлетворительно совпадают с установленными в кристаллических модификациях, имеющих тригонально-призматическую координацию.
Экспериментальные результаты показали, что большинство тригонально-призматических элементов в реальной структуре действительно сохраняется, хотя они, как правило, искажаются. К этой же группе "микрокристаллических моделей" относятся модели, предполагающие нарушение дальнего порядка вследствие введения трехмерной сетки дислокаций или дисклинаций высокой плотности. Дисклинационно-дислокационная модель подробно описана Моррисом [24]. В ней структура АМС представлена в виде трехмерной сети дисклинаций (линейных дефектов в упругих телах) смешанного характера с краевыми дислокациями, заканчивающихся на ступеньках дисклинаций. При образовании дисклинаций меняется локальное окружение у атомов, координационное число и разрушается дальний порядок. Вторую группу моделей образуют так называемые "кластерные" модели, где основными структурными единицами являются кластеры разного типа. Так, в модели Бенкета [25] к небольшому кластеру, который состоит из трех атомов, присоединяется следующий атом таким образом, чтобы с имеющимися в кластере атомами у него было три точки соприкосновения, причем присоединяемый атом должен занять положение мгновенного центра тяжести кластера. Аналогично в модели Садока для добавляемого атома выбирают поло жение с наименьшим количеством соседей, а в модели Ишикавы присоединяемые атомы находятся на расстоянии приблизительно равном двум диаметрам атома [25]. В работе [26] АМС рассматривается как кластерно-аморфный квазисплав, в котором часть атомов связана между собой в кластеры, имеющие близкую к кристаллической плотность и структуру, а промежутки заполнены беспорядочно расположенными атомами. При больших размерах кластеров кристаллического строения структура АМС может быть представлена в виде взвеси дисперсных кристаллов в аморфной матрице, а кластеры и прослойки могут незначительно отличаться по электронной плотности. Третью группу топологических моделей АМС, согласно классификации [3], составляют модели, основанные на совокупности случайных плотных упаковок жестких и мягких сфер. Сюда относятся вышеуказанная модель Бернала и ее последующие модификации. Так, алгоритм построения модели плотно-упакованных жестких сфер Финнея основан на представлении о сжатии газа из твердых шаров при произвольных граничных условиях. В сферическом объеме статистически распределены N точек, каждая из которых является центром шара радиусом гх. При перекрытии двух соседних шаров они перемещаются вдоль линии, соединяющей их центры, в противоположные стороны, и такая процедура продолжается до тех пор, пока не будут устранены все перекрытия. Затем радиус у увеличивается на малую величину до значения г2, и при повторении процедуры происходит коллективное перераспределение атомов. В последнее время с помощью компьютерного моделирования построены модели структуры АС, адекватно воспроизводящие экспериментальные данные по их атомной структуре [27]. Здесь авторами предложен и применен новый подход к анализу атомной структуры двухкомпонентных аморфных металлических сплавов, основанный на выделении в аморфной структуре кластеров из атомов одного сорта, находящихся друг от друга на расстояниях, не
Магнитные свойства АМС и НКМ
С тех пор как в 1960 году было указано на принципиальную возможность существования аморфных ферромагнетиков, интерес к этому вопросу не иссякает [66, 85]. Для аморфных сплавов характерно то, что носителями магнетизма являются атомы переходных металлов, а стабилизирующие аморфное состояние атомы (фосфор, бор, углерод и др.) - немагнитные. В сплавах на основе железа и кобальта магнитный момент уменьшается с увеличением концентрации металлоидов, а намагниченность и температура Кюри в них имеют более низкие значения. В сплавах кобальта магнитный момент атомов слабо изменяется с концентрацией металлоида и практически не отличается для кристаллических твердых растворов, химических соединений и аморфных структур [86]. Во многих сплавах на основе железа магнитный момент атомов сильно различается для аморфного и кристаллического состояний. Аморфные магнитные сплавы на основе железа вызывают наибольший интерес у исследователей, поскольку для них характерны наибольшие абсолютные значения магнитного момента атомов. Для аморфных ферромагнети ков намагниченность насыщения (Is) обычно не превышает значений 1.6-1.7 Тл и в среднем для большинства из них это 0.8-1.2 Тл. Температура Кюри - 550-800 К. В большинстве аморфных ферромагнитных сплавов на основе железа и кобальта [86-95] и их сплавов с никелем, коэрцитивная сила намного меньше чем в их кристаллических аналогах [87]. Это связано с гомогенностью структуры и значительной подвижностью границ доменов: отсутствие границ зерен и каких-либо выделений, действующих как стопоры при перемещении границ доменов, приводит к тому, что коэрцитивная сила Нс может уменьшаться до значений 0.01 А/м и менее.
Как и для кристаллических сплавов, коэрцитивная сила и другие магнитные характеристики зависят от условий получения и последующей тепловой обработки аморфного сплава. Низкие значения Нс позволяют намагничивать АС до насыщения в небольших полях. Магнитные характеристики аморфных сплавов являются лучшими в плане приложений по сравнению с этими же материалами в кристаллическом состоянии. Замечено, что многие свойства можно улучшить путем различных воздействий. Так, например, авторы [89] исследовали влияние радиочастотного (РЧ) магнитного поля на магнитные свойства аморфного FegiSisB сплава при джоулевом отжиге. Известно, что отжиг АМС с целью улучшения их магнитных характеристик сопровождается в ряде случаев и ухудшением их механических свойств (т. е. при переходе от аморфного к кристаллическому состоянию происходит охрупчивание материала). В этой связи подбирался наиболее оптимальный режим отжига, что получалось при условии Тс Т0 Тж, где Тс, Т0 и Тж- температуры Кюри, отжига и кристаллизации соответственно. Исследуемым образцом служил AC FegiSisBu с геометрическими размерами 25x11х10"3 мм. Джоулевый отжиг, заключающийся в кратковременном воздействии электрического тока большой интенсивности, производился на уста новке, позволяющей обрабатывать аморфную пленку при значениях силы постоянного тока в пределах от 1 до 12А. При силе тока 5А магнитная проницаемость образца практически не изменяется, а с / = 6А происходит резкое увеличение магнитной проницаемости. Это связано с тем, что температура нагрева превышает температуру Кюри и приближается к температуре кристаллизации, что приводит к частичной кристаллизации образца. Дальнейшее увеличение силы тока приводит к росту /л, но при / = 8А температура нагрева становится выше температуры кристаллизации и практически образец целиком переходит в кристаллическое состояние.
Это приводит к резкому снижению магнитной проницаемости и механическому разрушению за счет охрупчива-ния. Таким образом, при соответствующем подборе режимов обработки можно в широком частотном диапазоне увеличивать магнитную проницаемость аморфной пленки без ухудшения механических свойств. Вопросу температурного изменения магнитных характеристик посвящена также работа [88]. Однако в ней демонстрируется ухудшение магнитных свойств АС на основе кобальта на начальной стадии отжига. Отжиг при Т Т и ведет к увеличению Нс и резкому уменьшению /л (рис. 1.3). Из рисунка видно, что немонотонное изменение полуширины первых пиков ФРРА (и a(S)) коррелирует довольно хорошо с температурной вариацией коэрцитивной силы и проницаемости. Столь явная зависимость этих величин от процессов релаксации определяется спецификой формирования в сплавах Со магнитных моментов, полностью определяемых распределением межатомных расстояний ближайших соседей независимо от значений их локальных координационных чисел, как в случае ферромагнетиков на основе железа. Характер структурных изменений в работе [88] связывается с тем, что начальная стадия кристаллизации происходит в поверхностных слоях, где плотность дефектов структуры выше по сравнению с объемом материала. Существенное влияние на магнитные характеристики оказывает не только величина температуры от
Температурная устойчивость сплава Fe80Ci4Si6
Для изучения структурных изменений в процессе искусственного старения проводили отжиг при температуре 20-700 С (для образцов толщиной 0.04-0.05 мкм температура отжига не превышала 400 С) в течение 30 минут при остаточном давлении в камере 10"2 Па. Количественный состав пленок контролировали методом электронно-зондового рентгеноспектрального анализа на сканирующем рентгеновском микроанализаторе типа JXA-840. Пленки до отжига имели следующий состав: Fe - 93.1 вес.%, С - 3.8 вес.%, Si - 3.1 вес.%; после отжига: Fe -92.7 вес.%, С - 3.4 вес.%), Si - 2.9 вес.%. Содержание других возможных примесей, присутствующих в материале мишени и спектре остаточных газов, находилось за пределами чувствительности метода измерения, за исключением аргона, концентрация которого в пленках составляет 0.04 - 0.1 вес.%. Методом электронной микроскопии установлено, что пленки толщиной до 0.05 мкм, полученные конденсацией на свежий скол (001) NaCl, аморфные (рис. 2.3). Отжиг при температуре 400 С приводит к кристаллизации аморфного сплава с образованием метастабильного соединения Fe2C Путем анализа элек-тронограммы (рис. 2.4) этого соединения определены параметры решетки (я=0.4704 нм, 6=0.4318 нм, с=0.2830 нм, Рппт[143]), и найден размер зерна кристаллитов: 2 - 10 нм (рис. 2.5). Образование метастабильного соединения Fe2C связано с размерным эффектом обусловленным влиянием подложки [140, 141, 144] ( механизм Фольмера -Вебера, реализующийся при наличии слабой связи подложка - пленка). В данной работе изучалось также изменение структуры пленок при увеличении их толщины. Чтобы определить, насколько устойчива полученная аморфная структура пленок, толщиной 15 мкм, серию образцов подвергали отжигу в вакууме в течение 30 минут в диапазоне температур 20-700 С. До температуры 400 С в образцах сохраняется аморфная структура, а при Т= 400 С происходит кристаллизация. На рис. 2.7 приведена фотография поверхности пленки сплава Fe-C-Si, полученная с помощью светового микроскопа после отжига образца при температуре 400 С в течение 30 минут. Кристаллизация аморфного чугуна произошла с образованием цементита (Fe3C), имеющего тетрагональную решетку.
На снимке отчетливо видны иглы цементита, пересеченные линиями скольжения, которые образуются вследствие пластической деформации, обусловленной различием коэффициентов теплового расширения подложки и пленки. С помощью прибора ПМТ-3 измерялась микротвердость Hv аморфных образцов и мишени. #v аморфного сплава Fe8oCi4Si6 в 2.4 раза выше микротвердости исходного материала [147]. Зависимость микротвердости от температуры отжига показана на рис. 2.6, из которого видно, что по мере увеличения температуры отжига микротвердость пленки незначительно повышается, а при температуре 400 С происходит довольно значительное увеличение микротвердости [142], причиной которой является кристаллизация пленки, то есть при этой температуре аморфная пленка сплава Fe-C-Si кристаллизуется и образуется цементит [143]. применения этих пленок в качестве материала для магнитных головок, сердечников трансформаторов, магнитопроводов, линий задержки и т. п. значительный интерес представляет стабильность структуры и свойств пленок СЧ в условиях естественного старения. Для достижения этой цели проводилось исследование устойчивости аморфного состояния серого чугуна в пленках, выдержанных при термоциклировании от +20 до - 20 С в течение 6-Ю4 ч, (период цикли-рования -8,8-10 ч). Все исследования производились на серии по пять образцов, напыленных на кремниевые и керамические подложки. На кремниевые подложки напыление велось со скоростью 10 мкм/ч, а на полированную керамику - со скоростью 1 мкм/ч с последующим исследованием на подложке. Рентгенографические и электронографические исследования проводились на отечественном дифрактометре ДРОН-2.0 в FeKa излучении и на электронографе ЭГ-100М. На рисунке 2.8 представлены рентгенограммы, полученные с пленок серого чугуна, напыленных на подложку кремния (а) и полированную керамику (б) после естественного старения. Как видно из рисунка 2.8а, после длительного термоциклирования пленка на кремниевой подложке закристаллизовалась с образованием аксиальной текстуры. Кристаллизация аморфного чугуна произошла с образованием цементита (Fe3C). Исследование аксиальной текстуры с помощью построения полюсных фигур снятых на «отражение» (рис. 2.9) позволило определить рассеяние текстур и индексы оси текстуры. Индексы оси текстуры - 002 , а рассеяние в зависимости от толщины пленки составляло величину 10-25. Рассеяние текстуры увеличивается с ростом толщины пленки, что связано, по-видимому, с увеличением внутренних напряжений. На рисунках 2.86, и 2.8в, представлены дифрактограммы пленки серого чугуна на керамической подложке и чистой (без пленки) керамической подложки. Из сравнения двух рисунков видно, что после длительного термоциклирования пленка, напыленная на керамику, осталась «рентгеновски» аморфной. Поскольку толщина пленок имеет величину 0,15 мкм, на рентгенограмме присутствуют острые дифракционные максимумы, относящиеся к керамической подложке.
Для получения более достоверных данных о структурном состоянии пленок все образцы были подвергнуты также и электронографическим исследованиям. Съемка электронограмм проводилась на отражение с исходных и стравленных азотной кислотой на 0,07 мкм образцов при напряжении 100 KV. Результаты исследований подтвердили наличие устойчивой аморфной структуры в пленках серого чугуна, напыленных на полированную керамику (рис. 2.10). Все исследованные в работе пленки, как уже отмечалось выше, получены напылением на подложку и отличаются только скоростью роста, а именно: на керамические подложки напыление проводилось со скоростью 1 мкм/ч; на кремниевые - со скоростью 10 мкм/ч. В процессе напыления на керамику благодаря низкой скорости роста пленки в ней образуются небольшие внутренние напряжения, в результате чего формируется устойчивая аморфная структура. На кремниевой подложке в процессе естественного старения происходит рекристаллизация с образованием аксиальной текстуры. Таким образом, можно сделать вывод, что для устойчивости аморфного состояния в пленках серого чугуна решающее значение имеет скорость напыления. Результаты данной главы опубликованы в работах [145-149].
Основные магнитные характеристики сплава и их сравнение с родственными материалами
Существование коэрцитивного поля Нс связано с неоднородностью структуры материала ( наличием в нем пор, включений и т. д. ). В нашем случае, в силу низкого уровня внутренних механических напряжений, что подтверждает стабильность структуры ( см. Глава 2 ), можно считать, что крупномасштабные неоднородности в ферромагнитной пластине отсутствуют. Учитывая, кроме того, значительную ширину границ, все дефекты структуры можно рассматривать как точечные, локально изменяющие магнитные характеристики образца в месте своего нахождения. Оценим закрепление доменной границы такого рода дефектами. Пусть дефект в малой области объема AVd в месте своего расположения изменяет обменную постоянную а на величину Ас . Тогда, как показано, например, в [151], энергия взаимодействия Wd дефекта будет равна где Ка - константа анизотропии, 8 - ширина доменной границы, х - расстояние между доменной границей и дефектом.
Считая, что в образце концентрация дефектов равна п и дефекты можно считать невзаимодействующими, находим Яс[151] Используем для оценки следующие численные значения параметров: п AVd 10"4 м"3, Ас /а -R10, 5,-0.75 Тл, Ка=4Л0А Дж/м3, Ms= 105 А/м, получим Яс 1-Ч0 А/м (=0.014- 0.14 Э). Таким образом, даже при относительно высокой концентрации таких дефектов, их влияние на границу слабое, что подтверждается экспериментальными данными. Наблюдаемая равновесная доменная структура ( Н=0 ), имеющая вид чередующихся параллельных полос равной толщины, по терминологии, предложенной в работе [152], называется "коттоновской", в отличие от "фарадеев-ской" в случае цилиндрических магнитных доменов. Как показывает эксперимент, при приложении магнитного поля Н параллельно координатной оси Ох (рис. 3.4), доменные стенки смещаются параллельно самим себе таким образом, что домены, в которых вектор Ms одинаково направлен с Н, растут. Однако несмотря на незначительную величину коэрцитивного поля Нс, домены с противоположным направлением вектора Мs присутствуют в образце вплоть до магнитных полей, приводящих к насыщению. Это обстоятельство является еще одной из причин использования "коттоновской" модели доменной структуры. Существование этих "упрямых" доменов является еще одной из причин узкой ширины петли гистерезиса: в образце будут отсутствовать потери энергии, связанные с рождением-аннигиляцией доменных границ. Кстати заметим, что подобное поведение доменов наблюдалось в [153, 154]. Для получения теоретической кривой намагничивания образца в магнитном поле Н, параллельном координатной оси Ох, необходимо знать магнито-статическую энергию размагничивающих полей в зависимости от относительной ширины доменов выгодной d+ и невыгодной d_ по отношению к ПОЛЮ ориентации вектора спонтанной намагниченности Ms. Расчет этой энергии дан в работе [155]. Это выражение представляет наибольший интерес в реализующемся в эксперименте случае L D Ъ. Здесь введены обозначения: = d+/D(0 l), С =0.5772... - постоянная Эйлера. Очевидно, что минимуму Wm выражения (3.1) отвечает значение =1/2. Прибавляя к (3.1) энергию Wb доменных границ, приходящихся на единицу длины, стандартным образом находим равновесное значение Do периода доменной структуры [155]: Заметим, что в случае "фарадеевской" доменной структуры D0 L [157]. Для описания процесса перемагничивания кристалла внешним магнитным полем // = [//, 0,0} нужно к магнитостатической энергии (3.1) прибавить зеемановскую энергию WH, которая при использовании принятых обозначений имеет вид: Теперь в отличие от уже рассмотренного случая Ф 0.5 и может принимать любые значения. Определяя минимум полной свободной энергии как функции двух переменных и Д нетрудно восстановить вид кривой намагничивания ( см. рис. 3.5 ). Как видно из этих кривых, напряженность магнитного поля насыщения зависит от толщины пластины (Hs b). Также от толщины пластины зависит начальная магнитная проницаемость fi образца, но в этом случае зависимость обратно пропорциональная /X Lib. Эти теоретические выводы удовлетвори тельно согласуются с экспериментом. Заметим, что кривые, представленные на рисунке (3.5), позволяют кроме того проанализировать влияние перпендикулярного магнитного поля на кривую намагничивания. Действительно, в перпендикулярном магнитном поле период доменной структуры уменьшается (более подробно этот вопрос обсуждается в следующей главе), следовательно, увеличивается параметр к и уменьшается jl и т. д.
Подводя итоги, отмечаем, что все основные экспериментальные данные по магнитным свойствам находят удовлетворительное объяснение в рамках "кот-тоновской" модели доменной структуры. В частности, измеренная и рассчитанная кривая намагничивания тонкой пластины аморфного ферромагнитного сплава обнаруживает одинаковое поведение в зависимости от ее параметров. Результаты данной главы опубликованы в работе [156]. Для измерения магнитоупругих характеристик в диапазоне частот 105-106 Гц использовался метод электромагнитного возбуждения продольных колебаний в образце ( метод "резонанса-антирезонанса" ) (рис. 4.1 ). Исследуемые образцы представляли собой магнитострикционную полоску шириной 1 мм, длиной 1-20 мм и толщиной 5-50 мкм, которая вместе с кассетой помещалась внутрь катушки возбуждения резонатора ( рис. 4.2 ). Резонатор располагался между катушками Гельмгольца, служащими для создания внешнего магнитного поля Н. Кассета была изготовлена из полоски стеклотекстолита толщиной 1 мм, вокруг которой намотана тонкая (30 мкм ) капроновая нить с шагом 0,1 мм. Образец помещался на капроновые нити в центральной части катушки и мог совершать продольные колебания на основной резонансной моде. Возбуждающая катушка представляла собой 8 витков проволоки диаметром 0,8 мм, намотанных на каркас из оргстекла, имеющего форму эллипса для лучшего потокосцепления с образцом. Напряженность переменного магнитного поля hytj, создаваемая ею намного меньше напряженности внешнего магнитного поля Н, создаваемого катушками Гельмгольца, которая могла меняться с шагом 10 А/м до значений порядка 80 кА/м. Для размагничивания образца перед каждым измерением на катушки Гельмгольца подавалось спадающее по амплитуде переменное напряжение частотой 50 Гц в течение 2-3 минут. На катушку возбуждения резонатора через постоянное сопротивление R=760 Ом, значительно превышающее модуль эквивалентного сопротивления резонатора, подается напряжение генератора качающейся частоты измерителя амплитудно-частотных характеристик XI-49 (рис. 4.1 ). Напряжение с выхода
